Особенности двухфотонного магнитооптического поглощения в наноструктурах с D--центрами

• Автор: Яшин, Сергей Валерьевич
• Шифр специальности: 01.04.05
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Пенза
• Количество страниц: 137 с. : ил.

Глава 1 ДВУХФОТОННОЕ ПРИМЕСНОЕ ПОГЛОЩЕНИЕ В СТРУКТУРАХ С КВАНТОВЫМИ ТОЧКАМИ
1.1 Дисперсионное уравнение для квазистационарных О1' "1 - состояний в квантовой точке с параболическим потенциалом конфайнмента
1.2 Расчет коэффициента поглощения при двухфотонной ионизации -центров в квазинульмерныхструктурах
1.3 Спектральная зависимость коэффициента двухфотонного примесного
поглощения
Выводы к главе
Глава- 2 ОСОБЕННОСТИ СПЕКТРОВ ДВУХФОТОННОГО МАГНИТООПТИЧЕСКОГО ПОГЛОЩЕНИЯ КВАЗИНУЛЬМЕРНЫХ СТРУКТУР С £(-> - ЦЕНТРАМИ
2.1. Дисперсионное уравнение электрона, локализованного на П°-центре в квантовой точке при наличии квантующего магнитного поля
2.2. Коэффициент магнитооптического поглощения при двухфотонной ионизации £>(-) - центров в квазинульмерных структурах в случае продольной поляризации света
2.3. Коэффициент магнитооптического поглощения при двухфотонной ионизации £>(_) - центров в квазинульмерных структурах в случае
поперечной поляризации света
Выводы к главе
Глава 3 ФАКТОР ГЕОМЕТРИЧЕСКОЙ ФОРМЫ В СПЕКТРАХ ДВУХФОТОННОГО МАГНИТООПТИЧЕСКОГО' ПОГЛОЩЕНИЯ КВАЗИОДНОМЕРНЫХ СТРУКТУР С О1 1 -ЦЕНТРАМИ
3.1. Фактор размерности в зависимости энергии связи £>(-) -состояния от магнитного поля при переходе Ш -» ОО
3.2. Сечение двухфотонной ионизации Ц"-центров в квантовой проволоке при наличии продольного магнитного поля
3.3. Фактор геометрической формы в зависимости энергии связи состояния от магнитного поля в микросужении
3.4. Сечение двухфотонной ионизации £><_) -центров в микросужении при
наличии продольного магнитного поля
Выводы к главе
Заключение
Список авторских публикаций по теме диссертации
Библиографический список использованной литературы
В последние годы внимание исследователей привлекают необычные свойства полупроводниковых наноструктур, в которых движение носителей заряда ограничено в двух или трех направлениях (квазиодномерных -квантовых проволок (КП) и квазинульмерных - квантовых точек (КТ)). Эффекты размерного квантования энергии- в этих наноструктурах становятся более существенными, чем в- квазидвумерных. Увеличиваются энергетические зазоры между электронными состояниями, и плотность состояний вместо ступенчатой для двумерной структуры становится дискретной (отдельные пики) для идеальной квазиодномерной и нульмерной структуры. Квантовые ограничения в двух или трех направлениях должны приводить к более узкому спектру оптического усиления и к большим значениям дифференциального усиления [1], к увеличению энергии связи экситонов и лазерной генерации на них [2], к увеличению оптических нелинейностей [3]. Квазинульмерные и одномерные структуры перспективны для использования в качестве активной среды лазеров, имеющих низкий порог генерации и работающих при высоких температурах; для эффективного оптического переключения (быстрого и с малой энергией, затрачиваемой на переключение). Квазиодномерные структуры с высокой подвижностью носителей в КП могут быть использованы при создании нового поколения транзисторов.
Следует отметить очевидные трудности возникающие при исследовании кристаллитов размером несколько нанометров электрическими методами [4]. В’ настоящее время электронные процессы в КТ изучаются главным образом оптическими методами. При высоких интенсивностях света становятся существенными процессы, идущие с одновременным поглощением двух и более фотонов. Интерес к двухфотонному (ДФ) поглощению света в наноструктурах обусловлен, прежде всего, возможностью наблюдения эффекта ДФ возбуждаемой люминесценции,
которая в последние годы широко используется как метод исследования нанокристаллов [5-7]. ДФ возбуждаемая люминесценция обычно наблюдается при достаточно высокой интенсивности накачки (плотность мощности составляет более 108 Вт/см2). Причем на первом этапе происходит ДФ поглощение света, а на втором - испускание, сопровождающееся излучательным переходом. С фундаментальной точки зрения, ДФ спектроскопия открывает новые возможности для изучения ЗОННОЙ’ структуры мезоскопических систем, посредством исследования’ объемных рекомбинационных процессов, мало искаженных влиянием реальной поверхности наноструктуры. С помощью ДФ накачки может быть создана [8-9] инверсная заселенность однородных полупроводников. ДФ' поглощение может использоваться для зондирования таких состояний, которые не проявляются при однофотонном возбуждении [10]. Следовательно, однофотонные и двухфотонные переходы, подчиняющиеся разным правилам отбора, дают дополнительную по отношению друг к другу спектроскопическую информацию. В квантованных пленках нелинейное поглощение света изучалось в работах [11-13]. В [11] определена вероятность межзонного ДФ перехода, найдена спектральная зависимость вероятности ДФ поглощения и получено выражение для интенсивности излучательной рекомбинации возбужденных светом электронов.
Наличие примесных центров в наноструктурах расширяет круг возможных механизмов ДФ поглощения [14, 15]. Примесные уровни могут выступать в качестве виртуальных (промежуточных) состояний при ДФ межзонных переходах [16, 17], в качестве начальных состояний при ДФ ионизации примесных центров [18, 15]. В работе [19] исследовались ДФ межзонные переходы в бесконечно глубокой полупроводниковой квантовой яме, где в качестве промежуточных состояний выступали примесные уровни глубоких донорных центров. Потенциал примесного центра в [19] моделировался потенциалом нулевого радиуса. Найдено, что частотная зависимость вероятности ДФ поглощения через примесный уровень имеет

-г г ехр
(/7-^a)2W + (z-Za)•
4/?йг>

+2 у[гфа:
(-2^оА + 2м' + 1)((р-/оа)2Н' + (2-20)2)
I 2^
1(р-Ра)2 + (=~=а)2
.(2.1.28)
Подставляя (2.1.28) в (2.1.14), получим уравнение, определяющее зависимость энергии связанного состояния -Еояв {Еп;в> 0) от положения
-^я = (р0>Фа = го) -центра, параметров КТ и значения Л магнитной
индукции [А2]:
у1~Ров+{2^У[ +^' =П,~ . Нт | ск ехР
V яр о
-Рп1в + м, + V
V (1-^)'
2/?(1 + е").
___>1;(1_е^р(1_ехр[-2чд] )' ехр

■ (1 + ехр[-2чд] - 2 ехр [[-чД]
<ехр
Ря 'И'
(2.1.29)
2/?(1-ехр[-2чд] )
х^ехр^-/?я*~2г ^ + ещ>^/За~2Г^
где ц^=е^/Е[1, Е1 - энергия связанного состояния этого же £)<_)-центра в массивном полупроводнике; 2* = га / а(,; р* = ра / аг1.
Кардинальная модификация электронных состояний в КТ, обусловленная размерным квантованием по трем пространственным направлениям, приводит к анизотропии энергии связи 2)(_) -центра: в плоскости,
перпендикулярной магнитному полю, имеет место гибридное квантование, а в направлении поля - размерное квантование. Для -центров,